3.4. Феромагнетики, антиферомагнетики

Феромагнетиками називаються речовини, у яких у результаті позитивної міжелектронної обмінної взаємодії утворюються області (домени) з паралельною орієнтацією магнітних моментів Разом із кулонівською енергією взаємодії в силу принципу Паулі у феромагнетиків має місце ще й додатковий специфічний внесок в енергію, який суттєво залежить від взаємної орієнтації електронних спінів.

Феромагнітними матеріалами є в основному метали, а також металеві сплави і сполуки. Серед чистих елементів є тільки дев'ять феромагнетиків: це три 3d - метали (залізо, кобальт, нікель) і шість 4f - металів (від гадолінію до тулію).

За допомогою ядерного магнітного резонансу й ефекту Мессбауера на атомних ядрах заліза, нікелю, кобальту та інших металів виявлені дуже сильні магнітні поля до 1/4(10⁸ - 10⁹)А/м, джерелом яких є недобудовані оболонки іонних скелетів і електрони провідності підмагнічені завдяки обмінній s - d - взаємодії з атомними d- або f-оболонками, що беруть участь у намагніченості феромагнетика. Таким чином, походження обмінного зв'язку електронних магнітних моментів у металах обумовлено активним впливом електронів провідності на систему нескомпенсованих магнітних моментів d- і f - електронів.

Спонтанна намагніченість у феромагнетиках виявляється тільки при температурах нижчих від деякої критичної температури _С, що називається температурою Кюрі. При Т < _С феромагнетик виявляється розбитим на домени - малі області, які спонтанно намагнічені до повного насичення. При відсутності зовнішнього магнітного поля напрямки векторів намагніченості різних доменів не співпадають і результуюча намагніченість усього тіла дорівнює нулю. Монокристали феромaгнетиків мають різко виражену анізотропію магнітних властивостей, яка проявляється в існуванні напрямків легкого і важкого намагнічування. Число напрямків легкого намагнічування залежить від кристалографічної структури даної речовини. При відсутності зовнішнього магнітного поля напрямок спонтанної намагніченості в кожному домені співпадає з одним із напрямків найлегшого намагнічування монокристалу або окремого зерна полікристалу. Число доменів із різною орієнтацією спонтанної намагніченості (число магнітних фаз) дорівнює подвоєному числу осей найлегшого намагнічування. Розміри доменів, їхня форма і місце розташування границь між ними при відсутності зовнішнього магнітного поля визначаються з умов мінімуму вільної енергії кристала. Лінійні розміри доменів складають 10-5 - 10-4 м. У перехідному шарі між намагніченими в різних напрямках доменами, який має кінцеву товщину (для заліза цей шар дорівнює приблизно 300 параметрам гратки), намагніченість неоднорідна. Цьому шару відповідає вільна поверхнева енергія, що дорівнює зовнішній роботі, витраченій на її утворення. У рівноважному розмагніченому стані кристалу границя між доменами проходять по тих місцях у кристалі, що відповідають умовам мінімуму вільної енергії кристала і забезпечують відсутність у ньому результуючої макроскопічної намагніченості.

Процесом технічного намагнічування феромагнетиків називається виникнення в них результуючої намагніченості під дією зовнішнього магнітного поля. Залежність намагніченості І від напруженості зовнішнього поля Н називається технічною кривою намагнічування. Крива намагнічування феромагнетиків умовно поділяється на декілька ділянок, які характеризуються певними процесами намагнічування. В області початкового або оборотного намагнічування (ділянка І на рис. 3.2) початкова магнітна сприйнятливість і проникність - величини постійні. Зміна намагніченості в цій області відбувається в основному за рахунок оборотних процесів, що обумовлені пружним зсувом границь між областями спонтанної намагніченості.

В другій області кривої намагнічування (ділянка II – так звана область Релея) основну роль у процесі намагнічування відіграють процеси інверсії. Тут відбувається східчаста зміна напрямку вектора спонтанного намагнічування всередині домену, причому процес зміни намагніченості не є цілком оборотним. У цій області намагніченість підчиняєгься закону Релея.

Рис.3.2. Крива намагнічування феромагнетика

Третя область кривої відповідає швидкому зростанню намагніченості, зміна якої має тут східчастий вигляд (стрибки Баркгаузена), що позв'язано з необоротним зсувом границь між областями спонтанної намагніченості (ділянка III).

У області, близькій до насичення (ділянка IV), зміна намагніченості пояснюється головним чином процесами обертання, коли напрямок вектора намагніченості спонтанних областей наближається до напрямку зовнішнього магнітного поля.

У області парапроцесу (ділянка V) намагніченість слабко зростає зі збільшенням напруженості магнітного поля. Ріст намагніченості тут відбувається за рахунок орієнтації спінових моментів окремих електронів, що знаходяться всередині областей спонтанної намагніченості.

Оскільки , то поряд із залежністю намагніченості від напруженості магнітного поля можна визначити також залежність магнітної індукції від напруженості магнітного поля. Магнітна індукція В(Н) феромагнетиків при першому намагнічуванні змінюється за так званою нульової кривою або кривою намагнічування (крива ОА, рис. 3.3). При циклічній зміні напруженості магнітного поля процес протікає по одному з двох s-образних відрізків, що обмежують деяку площу й утворять так звану петлю гістерезису.

Магнітна індукція насичення - граничне значення магнітної індукції при зростанні поля і .

Залишкова магнітна індукція (точка перетину петлі гістерезису з ординатою) являє собою залишкову намагніченість при , вона визначається формулою .

Коерцитивна сила (точка перетину петлі гістерезису з абсцисою) являє собою напруженість магнітного поля, необхідну для усунення залишкової магнітної індукції.

У техніці, окрім магнітної індукції і намагніченості, матеріали, що легко намагнічуються (магнітом’які), характеризуються відносною магнітною проникністю . Розрізняють магнітну проникність диференціальну , початкову ( при ), максимальну( ), накладену (середній нахил петлі гістерезису, зміщений при постійному намагнічуванні у випадку намагнічування постійним струмом) і повну (відношення магнітної індукції до відповідного значення напруженості магнітного поля в даній точці кривої намагнічування).

Рис. 3.3. Схематичне зображення петлі гістерезису

Намагніченість насичення, як і залишкова індукція і коерцитивна сила, зменшується з підвищенням температури і наближається до нуля поблизу температури Кюрі.

Вище від температури Кюрі (Т > _С) феромагнетик перетворюється в парамагнетик з лінійною залежністю намагніченості від напруженості магнітного поля і магнітною сприйнятливістю, яка підкоряється законові Кюрі - Вейсса.

У

Рис. 3.4.

Температурна залежність магнітної сприйнятливості для антиферо-магнетика

антиферомагнетика спіни розташовані попарно й антипаралельно і сумарний магнітний момент кристала дорівнює нулю. Антиферомагнітне впорядкування виникає при температурі Нееля і зберігається при температурах, нижчих від неї. Магнітна сприйнятливість антиферомагнетика не нескінченна. Крива залежності при має більш-менш чітко виражений злам (мал. 4.4). Експериментальні залежності при добре описуються законом

,

де - параметр, що визначається експериментально на основі даних залежності вище температури Нееля. Наприклад, для Mn = 5,3; для Mn = 3,3 і т.д.

Серед антиферомагнетиків особливу групу складають антиферомагнетики з металевою провідністю, що діляться на наступні підгрупи: чисті антиферомагнетики Зd-металли (хром, марганець,  - залізо); чисті антиферомагнетики 4f - метали (легкі рідкісно-земельні метали від церія до європія); чисті 4f - метали (важкі рідкісно-земельні метали від тербія до тулія), у яких феромагнетизм при змінюється не парамагнетизмом Ланжевена, а антиферомагнетизмом, що існує в діапазоні температур ; інтерметалічні сполуки (наприклад, МnАu₂); сполуки елементів групи урану.